负电子亲和势砷化镓光阴极热发射度测量

吴 岱，潘 清，肖德鑫，李 凯，杨仁俊，王建新，张海旸

（中国工程物理研究院 应用电子学研究所，四川 绵阳 621900）

近年来，低重频短波长自由电子激光（FEL）的发展［1-3］使高亮度光阴极注入器的发射度已逐渐逼近其阴极热发射度。作为下一代高平均功率FEL 电子源的最重要材料之一［4-6］，负电子亲和势砷化镓（NEA-GaAs）光阴极一直以来都是该领域的研究热点。

热发射度又被称为本征发射度，是阴极固有的发射度，与阴极的发射机理有关。NEAGaAs光阴极由于存在电子-声子散射和载流子热化，其热发射度既不同于一般半导体阴极，也不同于热阴极，而是同时具有二者的性质［7］，并主要与激发光波长、阴极的NEA 状态和能带结构、阴极表面温度、粗糙度以及表面电磁场有关，精确测量热发射度对于定性直流高压光阴极注入器的高亮度具有重要意义。但由于不同的阴极有不同的热发射度，因此目前NEAGaAs热发射度的测量结果［8-10］存在一定的差别，主要测量结果介于0.23～0.8 mm·mrad之间（束斑均方根尺寸归一化到1mm）。

空间电荷力是电子枪内发射度增长的主要原因，测量热发射度的方法是将电荷量降低至1pC以下，以消除空间电荷力的影响。对于金属阴极，如铜阴极、镁阴极等，较低的占空比和较高的暗电流使得电荷量难以降低至极低范围，很难低于100fC［11］。

本文基于中国工程物理研究院的FELTHz装置［12］上的高压直流电子枪［13］，采用极低电荷量（28fC）下的螺线管扫描法测量NEAGaAs光阴极热发射度，研究NEA-GaAs热发射度物理模型、测量原理、实验平台搭建。

1 热发射度物理模型

电子束一维归一化发射度的定义为：

其中：x 和px分别为单个电子在x 方向上的横向位置和动量；〈〉为对束团内的所有电子取平均值；me为电子的静止质量；c为真空中的光速；下标n表示归一化。若假设光电子的能量与发射角度随机分布，即电子的初始散角与位置无关，则此时的发射度为热发射度，用εth，n，x表示：

将式（3）代入式（2）得到热平衡电子束的热发射度：

对于无延时发射的半导体阴极，其热发射度表达式与金属阴极类似，只是用电子亲合势EA与带隙Eg之和代替金属的功函数：

其中：hν为光子能量；下标semi表示一般半导体光阴极。

对于Cs／O 激活的NEA-GaAs光阴极，一部分电子无延时地发射到真空中，其发射度遵循式（5），而另一部分由于电子-声子散射和载流子热化，将迅速与晶格达到热平衡，其发射度遵循式（4），但由于阴极温度远低于热阴极，因此由此计算的热发射度也低于热阴极的。研究［7］发 现，当 激 发 光 波 长 大 于880 nm 时，NEA-GaAs光阴极与热阴极无异，发射度遵循式（4），而当波长小于880nm时，发射度来自于式（4）、（5）共同的贡献。

对于室温条件（T⊥＝293.15K），均方根尺寸为1mm 的电子束，激发光波长为532nm，通过 式（4）、（5）计 算 得 到 热 发 射 度εth，n，x＝0.22mm·mrad和εsemi，n，x＝0.78mm·mrad。

2 测量原理及实验布局

在极低电荷量下，忽略空间电荷力对束流包络的影响，可采用线性传输矩阵来描述电子束流动力学，因此可采用线性束流光学下测量发射度的螺线管扫描法测量热发射度。通过改变螺线管聚焦磁场的大小，可得到一线性方程组，其方程形式为：其中：σi为第i 个聚焦强度电子束横向均方根尺寸；M 为螺线管入口到束斑测量点的传输矩阵；σ11，0、σ12，0和σ22，0为螺线管入口处电子束的Σ 矩阵元素，即要拟合的未知数。通过不断改变聚焦强度，理论计算得到不同的M 矩阵，并测量不同的σi，通过最小二乘法拟合可得到螺线管入口处的发射度：

为消除螺线管带来的x、y 方向运动耦合，计算M 矩阵时采用沿z 轴旋转的坐标系，薄透镜近似下M 矩阵［14］变为：

其中：Q0＝eB0／2mv，为单位距离内坐标轴旋转的角度；φ＝Q0L，为经过透镜后坐标轴旋转的角度，L 为透镜长度。由于螺线管中薄透镜近似不再适用，因此将螺线管磁场从测量面开始每0.5cm 划分为1小段，每小段均采用薄透镜近似，其内部的磁场采用矩形近似，再将这样得到的一系列矩阵相乘，从而得到总M 矩阵。

螺线管扫描法测量NEA-GaAs光阴极热发射度的实验布局如图1所示。以阴极表面为坐标原点，电子枪机械出口位于12.4cm 处，螺线管中心位于31.7cm 处，YAG 观测屏测量电子束横向尺寸的测量点位于90.6cm 处。两组导向磁铁用于矫正地磁场的影响，使得电子束尽量沿螺线管磁轴运动，并保证电子束轰击到YAG 屏上。

图1 螺线管扫描法测量NEA-GaAs光阴极热发射度实验布局示意图Fig.1 Layout of solenoid scan method for measurement of NEA-GaAs photocathode thermal emittance

电子枪束线的纵向归一化电场与磁场分布如图2所示。选取距离阴极10.5cm 处为测量面，因为即使在测量时采用最大电流（5.8A），该处的螺线管磁场也仅为2.5Gs，而此处的电场基本为0V／m，相空间在此处由螺线管磁场引起的变化基本可忽略。

图2 束线的纵向归一化电场与磁场分布Fig.2 Distributions of normalized electron and magnetic fields

由于具有较高的量子效率（＞1%）、较低的暗电流（低于微安表测量下限）以及占空比可调的驱动激光［15］，因此可将FEL-THz装置上的NEA-GaAs光阴极的电子束单束团电荷量调节至极低的范围。

将驱动激光聚焦到横向均方根尺寸为1mm，照射到阴极表面。为增加测量信噪比，使激光工作在1μs、4kHz的宏脉冲模式下。将电子束调节至YAG 屏上，再调节导向磁铁使得改变螺线管磁场时束斑在屏上位置不变，此时电子束位于螺线管磁轴中心，然后将激光器调为连续模式。可采用皮安表测量法拉第筒处收集到的电流，或通过电子枪电源测量电子束电流。皮安表上存在约0.33μA 的本底电流，250kV 时电子枪电源上存在约170μA 的本底电流，在较大电流情况下扣除本底，二者测量值相对偏差不超过1%，并与ICT 测量数据吻合；在极小电流下，由于本底较高，电子枪电源能测量的最小电流为几十μA，而皮安表为1μA左右。最终选取的最小电流下，皮安表读数为1.86μA，扣除本底后单束团电荷量为28fC，由于占空比较高，这一电荷量下暗电流并不明显，而宏脉冲产生的激发光斑需将CCD镜头的光圈减小到几乎最小，因此束斑测量信噪比较高。

3 结果及讨论

实验中选取y 方向作为测量方向。图3为电子束斑随螺线管磁感应强度Bz变化的情况，图中电子束斑采用伪彩图作图，因此在不同的最大亮度与本底间对比时会产生不同的颜色效果，电子束斑下方为y 方向相机采样结果及其高斯拟合。由于采用的是沿z 轴旋转后的坐标系，因此测量的图像需经过旋转处理，总 的 旋 转 角 度 为∑iQ0（i）L0，其 中L0＝0.5cm。由图3可看出，随着螺线管磁场的增大，束斑先减小后增大，高斯拟合的误差也随之先减小后增大。

采用最小二乘法拟合电荷量约为28fC 时电子束的归一化热发射度，结果如图4 所示。热发射度测量值εn＝（0.603±0.002）mm·mrad。由此还可计算出y 向的平均能量MTEy＝mec2ε2n，rms／（2σ2x）＝97meV。其中的测量误差主要来自于拟合误差，包括束斑高斯拟合以及热发射度最小二乘拟合。

图3 不同螺线管磁感应强度下的电子束横向分布Fig.3 Transverse distribution of electron beam under different magnetic inductions

图4 螺线管扫描结果的最小二乘拟合Fig.4 Least-squares fit of solenoid scanned results

为进行比较，还测量了电荷量Q 分别为289fC和806fC的热发射度，结果如图5所示。由图5 可见，测量结果均在0.60～0.78 mm·mrad之间，铟焊阴极初始量子效率不高，NEA 状态不深，并采用532nm 激光激发，接近于一般半导体阴极，因此热发射度应更加接近0.78 mm·mrad，与前文理论分析结果吻合。此外，由于没有考虑粗糙度以及场增强因子的影响，因此测得的是总的热发射度，也可认为是热发射度的上限。

图5 不同电荷量下得到的热发射度Fig.5 Thermal emittance versus beam charge

4 结论

介绍了NEA-GaAs光阴极热发射度的物理模型，在光斑均方根尺寸为1mm 的情况下，理论计算得其热发射度数值范围在0.22～0.78mm·mrad之间。基于FEL-THz装置的光阴极直流高压电子枪，在28fC极低电荷量下，采用螺线管扫描法测量的NEA-GaAs光阴极的热发射度为（0.603±0.002）mm·mrad，并对比了较大电荷量下的测量结果。结果表明，FELTHz装置电子源可提供热发射度低于1mm·mrad、横向平均能量低于100meV 的高亮度电子束。

［1］ EMMA P，AKRE R，ARTHUR J，et al.First lasing and operation of anångstrom-wavelength free electron laser［J］.Nature Photonics，2010，4（9）：641-647.

［2］ PILE D.X-rays：First light from SACLA［J］.Nature Photonics，2011，5（8）：456-457.

［3］ HARA T.Free-electron lasers：Fully coherent soft X-rays at FERMI［J］.Nature Photonics，2013，7（11）：852-854.

［4］ LIU Z，SUN Y，PETERSON S，et al.Photoemission study of C-NF3activated GaAs（100）negative electron affinity photocathodes［J］.Applied Physics Letters，2008，92（24）：241107.

［5］ SINCLAIR C K.DC photoemission electron guns as ERL sources［J］.Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A，2006，557（1）：69-74.

［6］ KURIKI M，SHONAKA C，IIJAMA H，et al.Dark-lifetime degradation of GaAs photo-cathode at higher temperature［J］.Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A，2011，637（S1）：87-90.

［7］ DOWELL D，BAZAROV I，DUNHAM B，et al.Cathode R&D for future light sources［J］.Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A，2010，622（3）：685-697.

［8］ DUNHAM B，CARDMAN L，SINCLAIR C.Emittance measurements for the Illinois／CEBAF polarized electron source［C］∥Particle Accelerator Conference.［S.l.］：［s.n.］，1995：1 030-1 032.

［9］ YAMAMOTO N，YAMAMOTO M，KUWAHARA M，et al.Thermal emittance measurements for electronbeams produced from bulk and superlattice negative electron affinity photocathodes［J］.Journal of Applied Physics，2007，102（2）：024904.

［10］BAZAROV I，DUNHAM B M，LI Y，et al.Thermal emittance and response time from NEA photocathodes［J］.Journal of Applied Physics，2008，103（5）：054901.

［11］钱厚俊.光阴极微波电子枪的发射度问题研究［D］.北京：清华大学，2012.

［12］许州，杨兴繁，黎明，等.高平均功率太赫兹自由电子激光装置设计［J］.太赫兹科学与电子信息学报，2013，11（1）：1-6.XU Zhou，YANG Xingfan，LI Ming，et al.Design of a high average power terahertz-FEL facility［J］.Journal of Terahertz Science and Electronic Information Technology，2013，11（1）：1-6（in Chinese）.

［13］王汉斌，杨兴繁，潘清，等.光阴极直流高压电子枪工程设计［J］.强激光与粒子束，2013，25（增刊）：145-148.WANG Hanbin，YANG Xingfan，PAN Qing，et al.Engineering design of photoemission DC high voltage electron gun［J］.High Power Laser and Particle Beams，2013，25（S0）：145-148（in Chinese）.

［14］向导.高亮度电子束发射度、束长和束斑的先进测量方法研究［D］.北京：清华大学，2008.

［15］CHEN Y N，YANG X F，LI M，et al.The driving laser for FEL［C］∥Free Electron Laser Conference.［S.l.］：［s.n.］，2011：349-351.